Astronomia

DCBH formerebbe stelle supermassicce prima della formazione di BH?

DCBH formerebbe stelle supermassicce prima della formazione di BH?

Leggendo della letteratura sembra ambiguo (intenzionalmente?) sul percorso che i Direct Collapse Black Holes (DCBH) intraprendono. Alcuni articoli parlano di Halos incontaminati che collassano per formare stelle supermassicce (SMS) ($10^{3}$) che poi subiscono il crollo diretto. Tuttavia, la maggior parte di quelli che ho visto non lo fanno.

Quindi la mia domanda è: tutti i modelli DCBH presuppongono una fase SMS di breve durata o può esserci un collasso/accrescimento incontrollato nel nucleo di una nuvola H che collassa in un buco nero di massa intermedia o più grande? Ci sono più percorsi per DCBH? Tutto questo è scontato $z>15$ e $Lambda$CDM.


Questo articolo riassume la ricerca:

Come fa una nuvola di gas a diventare un buco nero? Secondo uno studio del 2017, una tale trasformazione richiede due galassie con personalità molto diverse: una di esse è un superobiettivo cosmico che sta formando molte piccole stelle e l'altra un mucchio di gas senza stelle.

Quando nuove stelle si formano nella galassia occupata, emettono un flusso costante di radiazioni calde che inondano la galassia vicina, impedendo al gas lì di fondersi in stelle a sé stanti. Nel giro di poche centinaia di milioni di anni, quella nube di gas senza stelle potrebbe accumulare così tanta materia da collassare semplicemente sotto il suo stesso peso, formando un buco nero senza mai produrre una stella, ha scoperto Basu.

Presumo che durante il collasso avvenga qualche fusione, ma presumibilmente non raggiunge mai l'attrazione gravitazionale sempre più intensa della nube di gas che si addensa, quindi non supporta mai il gas contro la gravità


DCBH formerebbe stelle supermassicce prima della formazione di BH - Astronomia

Il collasso diretto (DC) è un meccanismo promettente che fornisce buchi neri seme massicci (BH) con ∼10 5 M nell'universo primordiale. Per studiare una crescita di accrescimento a lungo termine di un buco nero a collasso diretto (DCBH), eseguiamo simulazioni cosmologiche di radiazione idrodinamica, estendendo il nostro lavoro precedente in cui abbiamo studiato la sua fase di formazione. Con un'alta risoluzione spaziale al di sotto del raggio di Bondi, mostriamo che il tasso di accrescimento sul BH è molto al di sotto del valore di Eddington. Tale lenta crescita di massa è in parte dovuta al forte feedback radiativo dal BH in accrescimento al gas denso circostante. Anche dopo la caduta nella prima galassia, il tasso di accrescimento è sostanzialmente soppresso a causa del feedback di supernova associato all'intensa formazione stellare. Inoltre, il BH ha una grande velocità di ∼100 km s -1 rispetto al gas, che riduce ulteriormente il tasso di accrescimento. Questa grande velocità relativa deriva dal fatto che i DCBH si formano in ambienti privi di metalli tipicamente a ∼1 kpc dalla galassia. Il BH accelera mentre si avvicina al centro galattico a causa della gravità. La velocità relativa non si smorza mai e il BH vaga per la regione galattica esterna. Una stima analitica prevede che la formazione di DCBH entro ∼100 pc attorno al centro galattico sia necessaria per decelerare il BH con attrito dinamico prima di z = 7. Poiché lì è previsto un arricchimento del metallo con Z ∼ 10 -5 -10 -3 Z ⊙, il la formazione di DCBH negli ambienti arricchiti di metalli è preferibile per la successiva rapida crescita.


Stelle supermassicce, con masse ≳10 6 M, sono possibili progenitori di buchi neri supermassicci nei nuclei galattici. A causa dei loro brevi tempi di combustione nucleare, tali oggetti possono essere formati solo quando la materia è in grado di accumularsi a una velocità superiore a ∼1 M anno -1 . Qui rivisitiamo la struttura e l'evoluzione delle stelle supermassicce stabilizzate in rotazione, tenendo conto del loro continuo accumulo di massa e del loro rilassamento termico. Mostriamo che gli strati esterni di una stella supermassiccia non sono termicamente rilassati durante gran parte della vita della stella nella sequenza principale. Di conseguenza, non assomigliano n= 3 politropi, come ipotizzato nella letteratura precedente, ma piuttosto costituiti da nuclei convettivi (politropici) circondati da involucri convettivamente stabili che contengono la maggior parte della massa. Calcoliamo le strutture di questi inviluppi, in cui obbedisce l'equazione di stato P/ρ 4/3M 2/3 (R), dove M(R) è la massa racchiusa nel raggio R. Abbinando le soluzioni dell'inviluppo ai nuclei convettivi, calcoliamo la massa del nucleo in funzione del tempo. Stimiamo le masse iniziali del buco nero formate a seguito del collasso del nucleo e la loro successiva crescita attraverso l'accrescimento dagli involucri rigonfi ("quasi-stelle") che risultano. I buchi neri del seme formati in questo modo potrebbero avere masse tipiche nell'intervallo ∼10 4 –10 5 M, considerevolmente più grande dei resti che si pensa siano stati lasciati dalla scomparsa delle stelle di Popolazione III. Pertanto, i buchi neri supermassicci potrebbero essere stati seminati durante un'epoca di rapida caduta considerevolmente successiva all'era della formazione stellare di Popolazione III.

Le stelle supermassicce furono proposte da Hoyle e Fowler (1963a, b) come mezzo per soddisfare i prodigiosi fabbisogni energetici delle radiogalassie (Burbidge 1959), e poco dopo come modello per i quasar. Hoyle & Fowler hanno riconosciuto che tali oggetti non potrebbero persistere per molto più di un milione di anni, se sostenuti dalla combustione dell'idrogeno, e hanno suggerito che potrebbero collassare per formare buchi neri una volta esaurito il loro combustibile nucleare. La stabilità pulsazionale delle stelle supermassicce è un problema cruciale, perché sono dominate dalla pressione di radiazione e quindi hanno un indice adiabatico molto vicino a 4/3 (che fornisce stabilità neutra alle pulsazioni radiali per un corpo newtoniano autogravitante senza rotazione). Piccole correzioni relativistiche generali hanno un effetto destabilizzante, prevenendo stelle non rotanti più massicce di qualche ×10 5 M dal raggiungimento di una fase di combustione stabile dell'idrogeno prima del collasso (Iben 1963 Fowler 1964). Tuttavia, un livello di rotazione dinamicamente insignificante, in particolare la rotazione differenziale, può stabilizzare stelle massicce fino a 10 8 M o più ( Fowler 1966). Ulteriori effetti stabilizzanti dovuti ai campi magnetici e alla turbolenza sono stati successivamente considerati da altri autori (ad esempio Bisnovatyi-Kogan, Zel'dovich e Novikov 1967 Ozernoy e Usov 1971).

In questo articolo, ci interessa sapere se le stelle supermassicce stabili potrebbero essere precursori di buchi neri semi che alla fine crescono fino a raggiungere una massa abbastanza grande da alimentare i quasar e popolare i nuclei delle odierne galassie massicce. Come argomenteremo nella Sezione 5, è probabile che il buco creato all'interno di una stella supermassiccia abbia una massa di qualche punto percentuale della massa finale della stella. Quindi, per ottenere buchi neri seme con masse ∼10 4 –10 5 M, comodamente più grandi dei semi probabilmente lasciati dal collasso delle stelle di Popolazione III, dobbiamo considerare stelle supermassicce con massa ≳10 6 M. Ci concentreremo su questa gamma di massa nella nostra analisi. 1

Una volta postulata l'esistenza di una stella supermassiccia stabile, la sua struttura sembrerebbe piuttosto semplice. Affinché la pressione di radiazione supporti la stella contro la gravità, il flusso radiativo visto da ogni elemento di massa nella stella deve essere uguale al Locale limite di Eddington, FE=GM(R)cr 2 , dove è l'opacità locale e M(R) è la massa racchiusa entro R. È probabile che l'opacità all'interno di una stella supermassiccia sia approssimativamente uniforme, con la diffusione degli elettroni dominante ovunque, ma M(R) è una funzione monotona del raggio. Poiché l'intera luminosità è prodotta da reazioni termonucleari all'interno di una piccola regione del nucleo, la stella deve essere altamente convettiva con la frazione della luminosità totale trasportata dalla convezione variabile come lconv/ltot= 1 −M(R)/M*, dove M* è la massa totale della stella. Se la convezione è efficiente, allora una stella supermassiccia dovrebbe essere descritta accuratamente da un n= 3 (γ= 4/3) politropo, secondo l'equazione di Lane-Emden.

Tali modelli, tuttavia, sollevano la domanda su come potrebbe realisticamente formarsi una stella supermassiccia. Creazione di un 10 6 M stella richiede l'accumulo molto rapido di gas. Poiché la scala temporale termonucleare per una stella che brucia idrogeno al limite di Eddington è ∼2 Myr, indipendentemente dalla massa, e sarà inferiore se viene bruciata solo una parte del combustibile, il tasso di caduta richiesto per creare una stella supermassiccia di massa M* deve superare 0,5 (M*/10 6 M) M anno -1 . Si tratta di ordini di grandezza maggiori della velocità con cui la materia si condensa per formare stelle normali all'interno delle nubi molecolari, o anche della velocità (∼10 -3 M anno -1 ) in cui la materia si è riunita per formare stelle di Popolazione III in aloni di materia oscura pre-galattici.

La velocità massima alla quale la materia può raccogliere è data da ∼v 3 /G= 0.2 (v/10 km s −1 ) 3 M anno -1 , assumendo che il gas sia autogravitante e collassi alla sua velocità di caduta libera v. In effetti, ciò significa che le stelle supermassicce possono formarsi solo in sistemi con temperature viriali superiori a 10 4 K. C'è una notevole controversia sul fatto che tassi di afflusso così elevati possano verificarsi senza che la maggior parte del gas si frammenta e forma stelle prima di raggiungere il centro. Nonostante i primi suggerimenti che la frammentazione è evitabile solo se la temperatura del gas rimane vicina alla temperatura del viriale (Bromm & Loeb 2003 Begelman, Volonteri & Rees 2006) - e quindi solo in sistemi privi sia di metalli che di idrogeno molecolare - recenti simulazioni suggeriscono che la frammentazione può essere soppressa anche quando il gas è molto più freddo (Levine et al. 2008 Wise, Turk & Abel 2008 Regan & Haehnelt 2009), probabilmente a causa della continua generazione di turbolenza supersonica (Begelman & Shlosman 2009).

Le condizioni di rapida caduta sono ideali per produrre gli alti livelli di entropia richiesti all'interno delle stelle supermassicce. Infatti, semplici stime mostrano che l'entropia iniziale del gas che unisce la stella può essere molto più grande del valore richiesto per l'equilibrio. Sosteniamo che la natura del supporto della pressione di radiazione fornisce un meccanismo per regolare automaticamente l'entropia del gas che unisce la stella supermassiccia, in modo che non sia né troppo grande né troppo piccola. Ciò è dovuto all'esistenza di un "raggio di intrappolamento" all'interno del gas in caduta, al di fuori del quale la diffusione radiativa può rilasciare entropia in eccesso. Il gas con troppa entropia sarà costretto ad espandersi fino a rinunciare all'eccesso. Tuttavia, questo non non implicano che le stelle supermassicce dovrebbero avere un'entropia specifica uniforme e quindi assomigliare ai politropi.

In questo articolo studiamo l'evoluzione e il destino delle stelle supermassicce partendo dal presupposto che crescano per caduta rapida e continua. Nelle Sezioni 2 e 3, sosteniamo che il gas si unisce alla stella con un'entropia specifica crescente in funzione del tempo. Poiché la scala temporale di Kelvin-Helmholtz è più lunga dell'età della stella per i primi tempi e alti tassi di caduta, gran parte di questa stratificazione di entropia è preservata per tutta la vita della stella. Concludiamo quindi che le stelle supermassicce non sono necessariamente ben rappresentate da n= 3 politropi, ma piuttosto può avere una struttura più complessa con un nucleo convettivo (politropico) circondato da un involucro convettivo stabile che contiene la maggior parte della massa. L'entropia nell'involucro soddisfa grosso modo P/ρ 4/3M 2/3 (R) (chiamiamo questa legge dell'entropia "ilotropica"). La combustione dell'idrogeno nel nucleo inizia quando la massa e l'entropia della stella sono entrambe relativamente basse e si adatta per sostenere la stella nelle sue fasi più massicce (Sezione 4).

Nella Sezione 5, discutiamo la formazione del buco nero seme dopo l'esaurimento del nucleo di idrogeno e la sua successiva crescita all'interno del resto della stella supermassiccia. A causa della probabile importanza della rotazione nel nucleo in collasso, solo una piccola frazione della stella supermassiccia collassa inizialmente in un buco nero. L'energia liberata durante la formazione del buco nero gonfia il resto della stella in un oggetto gonfio che assomiglia a una gigante rossa, che abbiamo precedentemente definito una "quasi stella" (Begelman et al. 2006 Begelman, Rossi & Armitage 2008) . Il buco nero continua a crescere per accrescimento dall'involucro della quasi-stella, fino a quando la temperatura fotosferica scende al punto in cui la quasi-stella va incontro a una "crisi di opacità" e si disperde sotto l'influenza della pressione della radiazione. Riassumiamo i nostri risultati nella Sezione 6 e commentiamo il possibile contributo delle stelle supermassicce al campo di radiazioni ionizzanti ad alti redshift.


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In che modo i buchi neri supermassicci di 85 M possono formarsi né da una precedente fusione BH né dalla teoria della gravitazione modificata? (Astronomia)

La rivelazione diretta delle prime onde gravitazionali dalla fusione di due buchi neri pesanti (BH) in GW 150914 ha confermato una delle previsioni più difficili della teoria della relatività generale di Einstein. Ma pur soddisfacendo il mondo della Fisica in generale, per l'Astrofisica questo era solo l'inizio: molti sono rimasti sorpresi dalle grandi masse BH di rispettivamente 36 e 29 masse solari, mostrando come il nuovo campo dell'Astrofisica multimessaggero avesse appena riaperto il campo dell'evoluzione stellare in modo spettacolare. I buchi neri di massa stellare erano stati precedentemente rivelati dalla loro interazione in sistemi binari, ma la massa massima di BH nella nostra Via Lattea non è superiore a circa 15-20 volte la massa del Sole. Anche se sappiamo che esistono stelle molto massicce (VMS) al di sopra delle 100 masse solari, questa massa è significativamente ridotta a causa dei venti stellari durante la loro intera evoluzione. L'"obesità" BH misurata da LIGO/VIRGO ha quindi supportato l'ipotesi che l'evento dell'onda gravitazionale si sia verificato in una parte dell'Universo ancora incontaminata nel suo arricchimento con elementi pesanti ("metallicità"), riducendo la perdita di massa del vento stellare. Questa soluzione 'incontaminata' è stata ampiamente accettata fino all'annuncio della formazione di un buco nero pesante di ordine 70 masse solari in LB-1 nella Via Lattea, spronando i teorici dell'evoluzione stellare ad evitare pesanti perdite di massa nella Via Lattea, sia arbitrariamente abbassando i tassi di perdita di massa del VMS – apparentemente in contraddizione con le calibrazioni di perdita di massa del VMS – o invocando la presenza di un forte campo magnetico superficiale dipolare che potrebbe spegnere il vento. Sebbene tali campi magnetici in circa il 5-10% delle stelle OB massicce esistano effettivamente, nessun campo è stato ancora rilevato in VMS. Il problema della formazione di un 70 MBH in un ambiente a metallicità solare apparentemente si è risolto quando le firme spettrali di LB-1 sono state reinterpretate.

Un'impressione artistica di due buchi neri che stanno per scontrarsi e fondersi. Credito: MARK GARLICK / SCIENCE PHOTO / Getty Images

La recente scoperta di GW 190521, che prevede la fusione di una massa solare 85 e una massa solare 66 BH, non è solo da record in termini di masse BH ottenute, ma rappresenta anche una sfida entusiasmante. Le masse di entrambi i buchi neri in GW 190521 sono al limite di quello che viene chiamato il secondo gap di massa tra ca. 50-130 masse solari, in cui le stelle non possono collassare in BH a causa dell'instabilità della coppia derivante dalla produzione di coppie di elettroni positroni.

Accanto a un regime in cui l'intera stella viene interrotta da una cosiddetta supernova di instabilità di coppia (PISN), esiste anche un regime in cui la produzione di coppie elettrone-positrone non interrompe la stella nel suo insieme, ma provoca impulsi violenti significativi che portano a un aumento della massa perdita prima di un'eventuale "supernova di instabilità di coppia pulsazionale" (PPISN).

In contrasto con PISNe, PPISNe stanno portando a un BH poiché c'è un nucleo di ferro rimanente che collassa. Tuttavia, gli impulsi prima dell'eventuale collasso rimuovono così tanta massa, che sia PISNe che PPISNe portano a un significativo regime di massa "proibito", in cui non dovrebbero essere trovati buchi neri pesanti di prima generazione. Si presume comunemente che il limite inferiore di questo regime sia a circa 50 masse solari.

Date le incertezze intrinseche sia delle masse BH che del secondo gap di massa, è principalmente l'85 M BH in GW 190521 che ha sorpreso la comunità astronomica e ha portato alla speculazione che tali BH pesanti fino a 85 masse solari sono molto probabilmente "seconda generazione BH, il che implica che devono essersi fusi da BH più leggeri in un evento precedente. Le soluzioni preferite implicano fusioni di BH o stelle di massa inferiore in ambienti densi di ammassi/galattici, tuttavia poiché entrambi i BH nel sistema sono al di sopra del limite delle 50 masse solari, ciò implicherebbe una situazione probabilmente artificiosa che coinvolge almeno 2 doppie fusioni, cioè a coinvolge almeno 4 oggetti. Sebbene non si possa escludere un tale scenario, Jorick Vink e colleghi hanno dimostrato che la formazione di massicci BH dell'ordine di 85 M non richiede né una precedente fusione di BH né scenari più esotici come una teoria della gravitazione modificata. Invece, la loro incerta comprensione dell'evoluzione di stelle (molto) massicce a causa della nostra limitata conoscenza della perdita di massa del vento ha portato a una sottostima del limite inferiore del secondo gap di massa a bassa metallicità (Z).

Hanno dimostrato che le stelle a bassa, ma non necessariamente zero (stelle di popolazione III), con una metallicità dell'ordine di 90-100 masse solari possono conservare la maggior parte del loro involucro di idrogeno ed evitare il regime di instabilità di coppia. Valutando in modo critico la perdita di massa del vento stellare ed evitando l'elevato contenuto di elementi pesanti visto nelle vicinanze del solare, presentano una soluzione per quella che è stata considerata una massa BH "impossibile" in un ampio intervallo
degli ambienti ospitanti.

Vista schematica della massa massima del buco nero al di sotto del gap di instabilità di coppia in funzione della metallicità: a bassa metallicità, la massa massima di BH (linea continua blu) è impostata da PI, dove sopra questa linea è mostrato il gap PI (regione grigia) . Al di sopra di una soglia di metallicità, la massa massima di BH è determinata dai venti stellari dipendenti dalla metallicità (linea tratteggiata blu). La linea rossa imposta la massa BH massima precedente al di sotto del gap PI, mentre la regione azzurra nella parte superiore del diagramma fornisce il limite superiore del gap PI.

La massa massima di BH si basa sui loro modelli di evoluzione con M_init ∼ 90-110 M nell'intervallo 0,01 – 0,1 di metallicità (Z). Al massimo della metallicità considerata, trovano una situazione ottimale producendo un BH di 80 M evitando l'instabilità di coppia, consentendo loro di vincolare il limite superiore di massa stellare e il limite Z superiore per la formazione di BH di prima generazione. A Z più grande, una maggiore perdita di massa del vento farà scendere rapidamente il limite massimo di BH fino al valore stabilito di circa 50 M. Con il verificarsi di una perdita di massa di tipo Wolf-Rayet, che è una forte funzione del rapporto tra luminosità e massa e metallicità, il limite di massa BH effettivo può ridursi ulteriormente. Come abbozzato nella figura sopra, la forte perdita di massa di stelle massicce e spogliate dall'involucro durante la combustione di He può rimuovere una notevole quantità di massa, che deve essere ulteriormente quantificata in studi di follow-up dedicati.

Dall'analisi e dalla modellazione eseguita, hanno concluso che per le galassie ospiti a basso Z è possibile creare BH di prima generazione fino a valori grandi come ∼ 90 M, senza la necessità di invocare la formazione di BH di seconda generazione, ipotesi estreme o fisica esotica .

Riferimenti: Jorick S. Vink, Erin R. Higgins, Andreas A.C. Sander, Gautham N. Sabhahit, “Massa massima del buco nero nel tempo cosmico”, InspireHeP, pp. 1-18. arXiv:2010.11730 collegamento: https://arxiv.org/abs/2010.11730 secondo collegamento: https://inspirehep.net/literature/1824476

Tutti i diritti d'autore di questo articolo appartengono a scoprire la realtà.. È consentito utilizzare questo articolo solo con i crediti appropriati dati a noi..


Le collisioni protogalassiche generano buchi neri supermassicci

Titolo: Formazione di un buco nero a collasso diretto tramite collisioni ad alta velocità di protogalassie
Autori: Kohei Inayoshi, Eli Visbal, Kazumi Kashiyama
Istituzione del primo autore: Università della Columbia
Stato: Accettato per The Astrophysical Journal

I quasar sono alcuni degli oggetti più luminosi nel cielo, alimentati dall'accrescimento di materiali sui buchi neri al centro delle galassie. Quasar ad alti redshift (z >

6) alludeva all'esistenza di buchi neri supermassicci (SMBH) con masse >

alcuni x 10 9 M entro il primo miliardo di anni dopo il Big Bang (z

1 Gyr dopo il Big Bang). Come hanno potuto formarsi buchi neri così massicci in così poco tempo? Il nostro Sistema Solare, per esempio, si è formato solo

9 Gyr dopo il Big Bang. Questa domanda continua a lasciarci perplessi fino ad oggi.

Cucinare buchi neri supermassicci: tre diverse ricette

Gli astronomi, per quanto creativi, hanno escogitato tre meccanismi attraverso i quali ciò potrebbe accadere. Il primo e più semplice scenario è l'accrescimento di gas su massa elevata (10-100 M) buchi neri lasciati dalla prima generazione di stelle. C'è un limite superiore a questo tasso di accrescimento che è fissato dall'equilibrio tra la forza gravitazionale dei materiali in caduta e la forza repulsiva radiativa dai dischi di accrescimento del buco nero. Questo limite è noto come limite di Eddington. Per crescere 10 9 M buchi neri all'interno del primo Gyr dopo il Big Bang, i piccoli buchi neri devono crescere al limite di Eddington dalla nascita per tutta la loro vita, il che è improbabile a causa di una qualche forma di feedback radiativo dai buchi neri in accrescimento.

Un secondo modo per formare SMBH è tramite grandi fusioni. Questo non è un percorso promettente in quanto le fusioni potrebbero espellere gas durante il processo di fusione, arrestando così piuttosto che incoraggiare l'accrescimento. I gas vengono espulsi a causa della grande velocità di spinta dalla fusione.

Il terzo metodo per formare un SMBH consiste nel formare prima una stella supermassiccia (SMS) con massa >

10 5 M molto presto nella storia dell'Universo. La stella supermassiccia formerà un SMBH quando collasserà e morirà. SMBH che si forma dal collasso diretto di un SMS è anche noto come buco nero a collasso diretto o DCBH (perché noi astronomi amiamo nominare le cose e siamo ossessionati dagli acronimi). Ciò è favorevole in quanto la massa maggiore del seme iniziale del buco nero riduce il tempo di accrescimento necessario per raggiungere

10 9 M. Il terzo scenario di formazione sarà al centro dell'astrobite di oggi. Il tema delle stelle supermassicce come progenitrici degli SMBH è stato esplorato in passato in vari astrobiti, come questo.

Ricetta del giorno: un pizzico di stelle supermassicce e un pizzico di protogalassie in collisione

Come si formano le stelle supermassicce? Quasi allo stesso modo in cui formiamo stelle di dimensioni normali, attraverso il collasso di nubi di gas. Nella normale formazione stellare, le nubi di gas comprendono principalmente idrogeno molecolare, che aiuta a mantenere le nubi molto fresche e di conseguenza a promuovere la frammentazione in grumi più piccoli. Questi piccoli gruppi sono i luoghi di nascita delle stelle che vediamo oggi.

Per creare un SMS, invece, non vogliamo che la nuvola si frammenti, la nuvola di gas dovrebbe collassare come un gigantesco blob in un'enorme protostella. Per fare questo, dobbiamo prevenire il raffreddamento nella nuvola di gas, che può essere fatto con una bassa metallicità (poiché i metalli sono i principali agenti di raffreddamento) e senza H2. L'intero problema della formazione di SMS si riduce quindi a quanto bene possiamo sopprimere H2 raffreddamento nella nuvola di gas genitore. Un percorso per raggiungere questo obiettivo è rompere H2 per collisione: H2 + H → 3H. Ciò può accadere a densità e temperatura sufficientemente elevate tipiche delle collisioni nelle nuvole di gas.

The authors of today’s paper collide two protogalaxies (gas clouds en route to forming galaxies) and their dark matter halos at high velocities as a way to form SMS that also circumvents the problem of H2 cooling. High-velocity — we will define what “high-velocity” mean soon — collision of protogalaxies will create a hot and dense enough region to destroy H2 via collisions. In order for this to happen, the collision has to happen within a certain velocity range: too low and the gas will not be shocked to the required density and temperature too high and the gas will not be able to cool and collapse. Figure 1 shows the collision-velocity window which depends on redshift. For a SMS to form at z >

400 Myr after the Big Bang), protogalaxies have to collide with a relative velocity of >

FIG. 1 – The range of collision (or relative) velocity required for supermassive star (SMS) formation. The solid curve is the lower velocity limit while the dashed curve is the upper velocity limit. The formation of SMS happens at high redshifts of ≥ 10. Since the range of collision velocity window increases with redshifts, it is easier to form a SMS at higher redshifts.

How often might protogalaxy collisions (and so formation of supemassive stars) occur? To an order of magnitude, the authors estimated it to be 10 -9 collisions per Mpc -3 by z

10. Although extremely rare, the rate of occurrence of such collisions is still high enough to potentially explain the abundance of high-redshift quasars. Figure 2 shows the cumulative rate of occurrence of such collisions as a function of redshift.

FIG. 2 – The cumulative number density of protogalaxy collisions, nDCBH as a function of redshift. At z ∼ 10, the number density of collisions is ∼ 10 -9 Mpc -3 .

Are there any observable signatures from protogalaxy collisions? Possibly. Since the gas in the colliding system are mostly neutral, there will be cooling radiation from regions that undergo such collisions. This radiation could be detected by the James Webb Space Telescope (JWST).

Imperfect Recipe

So is the mystery of SMBHs solved? Can we now declare victory, pack up, and go home? Not quite…The authors adopted several assumptions in their paper, some of which are more valid than the others. For instance, the thermodynamics of the colliding gas is treated one-dimensionally. However, protogalaxy collisions are actually three-dimensional, so we need 3D simulations to fully capture this formation scenario. Additionally, there are also uncertainties involved in estimating the frequency of protogalaxy collisions.

The formation of supermassive stars via collisions of protogalaxies is intriguing. To first order, it is able to produce roughly the same number density of SMBHs as suggested by high-redshift quasars. However, there are still rough edges that need to be smoothed out before we can say for sure that we’ve nailed down the solution to the problem of SMBH formation.


Detecting direct collapse black holes: making the case for CR7

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Detecting direct collapse black holes: making the case for CR7. / Agarwal, Bhaskar Johnson, Jarrett L. Zackrisson, Erik Labbe, Ivo van den Bosch, Frank C. Natarajan, Priyamvada Khochfar, Sadegh .

Research output : Contribution to journal › Article › peer-review

T1 - Detecting direct collapse black holes: making the case for CR7

AU - van den Bosch, Frank C.

N2 - We propose that one of the sources in the recently detected system CR7 by Sobral et al. through spectrophotometric measurements at z = 6.6 harbours a direct collapse black hole (DCBH). We argue that the LW radiation field required for direct collapse in source A is provided by sources B and C. By tracing the LW production history and star formation rate over cosmic time for the halo hosting CR7 in a ΛCDM universe, we demonstrate that a DCBH could have formed at z ˜ 20. The spectrum of source A is well fit by nebular emission from primordial gas around a BH with MBH ˜4.4 × 106 M⊙ accreting at a 40 per cent of the Eddington rate, which strongly supports our interpretation of the data. Combining these lines of evidence, we argue that CR7 might well be the first DCBH candidate.

AB - We propose that one of the sources in the recently detected system CR7 by Sobral et al. through spectrophotometric measurements at z = 6.6 harbours a direct collapse black hole (DCBH). We argue that the LW radiation field required for direct collapse in source A is provided by sources B and C. By tracing the LW production history and star formation rate over cosmic time for the halo hosting CR7 in a ΛCDM universe, we demonstrate that a DCBH could have formed at z ˜ 20. The spectrum of source A is well fit by nebular emission from primordial gas around a BH with MBH ˜4.4 × 106 M⊙ accreting at a 40 per cent of the Eddington rate, which strongly supports our interpretation of the data. Combining these lines of evidence, we argue that CR7 might well be the first DCBH candidate.


Searching for Black Holes Born with Galaxies

The first-of-its-kind simulation suggests that direct formation of these black holes would be accompanied by specific kinds of intense radiation, including X-rays and ultraviolet emission that would shift to infrared by the time they reach the telescope. The black holes would also likely spawn massive metal-free stars, a finding that was unexpected.

Editors Note: This story by John Toon was originally published in the Georgia Tech News Center on Sept. 20, 2018. The headline was changed for the College of Sciences website.

Black holes form when stars die, allowing the matter in them to collapse into an extremely dense object from which not even light can escape. Astronomers theorize that massive black holes could also form at the birth of a galaxy, but so far nobody has been able to look far enough back in time to observe the conditions creating these direct collapse black holes (DCBH).

The James Webb Space Telescope, scheduled for launch in 2021, might be able look far enough back into the early Universe to see a galaxy hosting a nascent massive black hole. Now, a simulation done by researchers at the Georgia Institute of Technology has suggested what astronomers should look for if they search the skies for a DCBH in its early stages.

The first-of-its-kind simulation, reported September 10 in the journal Nature Astronomy, suggests that direct formation of these black holes would be accompanied by specific kinds of intense radiation, including X-rays and ultraviolet emission that would shift to infrared by the time they reach the telescope. The black holes would also likely spawn massive metal-free stars, a finding that was unexpected.

The research was supported by NASA, the Los Alamos National Laboratory, the National Science Foundation, the Southern Regional Education Board and two Hubble theory grants.

“There are supermassive black holes at the center of many large galaxies, but we haven’t been able to observe the way they form or how they got that large,” said Kirk S. S. Barrow, the paper’s first author and a recent Ph.D. graduate of Georgia Tech’s School of Physics. “Scientists have theorized that these supermassive black holes could have formed at the birth of a galaxy, and we wanted to turn these theoretical predictions into observational predictions that could be seen by the James Webb Space Telescope.”

DCBH formation would be initiated by the collapse of a large cloud of gas during the early formation of a galaxy, said John H. Wise, a professor in Georgia Tech’s School of Physics and the Center for Relativistic Astrophysics. But before astronomers could hope to catch this formation, they would have to know what to look for in the spectra that the telescope could detect, which is principally infrared.

The formation of a black hole could require a million years or so, but to envision what that might have looked like, former postdoctoral researcher Aycin Aykutalp – now at Los Alamos National Laboratory – used the National Science Foundation-supported Stampede Supercomputer at the University of Texas at Austin to run a simulation focusing on the aftermath of DCBH formation. The simulation used physics first principles such as gravity, radiation and hydrodynamics.

“If the galaxy forms first and then the black hole forms in the center, that would have one type of signature,” said Wise, who is the Dunn Family Associate Professor in the School of Physics. “If the black hole formed first, would that have a different signature? We wanted to find out whether there would be any physical differences, and if so, whether that would translate into differences we could observe with the James Webb Space Telescope.”

The simulations provided information such as densities and temperatures, and Barrow converted that data into predictions for what might be observed through the telescope – the light likely to be observed and how it would affected by gas and dust it would have encountered on its long journey to Earth. “At the end, we had something that an observer could hopefully see,” Barrow said.

Black holes take about a million years to form, a blip in galactic time. In the DCBH simulation, that first step involves gas collapsing into a supermassive star as much as 100,000 times more massive than our sun. The star then undergoes gravitational instability and collapses into itself to form a massive black hole. Radiation from the black hole then triggers the formation of stars over period of about 500,000 years, the simulation suggested.

“The stars of this first generation are usually much more massive, so they live for a shorter period of time,” Wise said. “In the first five to six million years after their formation, they die and go supernova. That’s another one of the signatures that we report in this study.”

After the supernovae form, the black hole quiets down but creates a struggle between electromagnetic emissions – ultraviolet light and X-rays trying to escape – and the black hole’s own gravity. “These cycles go on for another 20 or 30 million years,” Wise said.

Black holes are relatively common in the universe, so the hope is that with enough snapshots, astronomers could catch one being born, and that could lead to a new understanding of how galaxies evolve over time.

Star formation around the DCBH was unexpected, but in hindsight, it makes sense, Barrow said. The ionization produced by the black holes would produce photochemical reactions able to trigger the formation of the stars. Metal-free stars tend to be larger than others because the absence of a metal such as iron prevents fragmentation. But because they are so large, these stars produce tremendous amounts of radiation and end their lives in supernovae, he said.

“This is one of the last great mysteries of the early universe,” Barrow said. “We hope this study provides a good step toward figuring out how these supermassive black holes formed at the birth of a galaxy.”

This research was supported by a Southern Regional Education Board doctoral fellowship, a LANL LDRD Exploratory Research Grant 20170317ER, National Science Foundation (NSF) grants AST-1333360 and AST-1614333, Hubble theory grants HST-AR-13895 and HST-AR-14326, and NASA grant NNX-17AG23G. Any opinions, findings, and conclusions or recommendations expressed in this material are those of the authors and do not necessarily reflect the views of the sponsoring organizations.

CITATION: Kirk S. S. Barrow, Aycin Aykutalp & John H. Wise, “Observational signatures of massive black hole formation in the early Universe,” (Nature Astronomy, 2018). https://doi.org/10.1038/s41550-018-0569-y

Research News
Georgia Institute of Technology
177 North Avenue
Atlanta, Georgia 30332-0181 USA


Dwarf galaxies might not be the birth sites of supermassive black holes

Intermediate-mass black holes (BHs) in local dwarf galaxies are considered the relics of the early seed BHs. However, their growth might have been impacted by galaxy mergers and BH feedback so that they cannot be treated as tracers of the early seed BH population.

It is often presumed that dwarf galaxies have not significantly grown through merger and accretion and are very likely to resemble the primordial galaxies of the infant Universe 3 . Simulations predict that a large fraction of today’s dwarf galaxies should host ‘light’ (100–1,000 M ) IMBHs if seed BHs formed from population III stars, while a lower occupation fraction of ‘heavy’ (10 4 –10 5 M ) BHs is expected if seed BHs formed from direct gas collapse 3 . Thus, deriving the BH occupation fraction in dwarf galaxies seems to be pivotal for understanding how the early seed BHs formed and evolved into the supermassive BHs observed today.


9 DISCUSSION AND CONCLUSIONS

We have presented a scenario for the accumulation of gas in the centres of dark matter haloes with Tvir≳ 10 4 -K, the initial collapse of the gas to form seed black holes, and the subsequent early growth of SMBHs. This mechanism can lead naturally to the super-Eddington growth of black holes up to masses ∼10 6 -M, as early as redshifts 10–20. Given additional growth to ∼10 9 -M at close to the Eddington rate, the model can account for the population of quasars observed at z∼ 6 ( Fan et al. 2004). Even without significant growth after the formation phase, this mechanism could produce the seeds for all SMBHs inferred to exist in the local Universe.

We argue that global self-gravity triggers the ‘bars within bars’ instability ( Shlosman et al. 1989, 1990), under certain conditions, as gas forms a rotationally supported thick disc in the centre of the halo. On scales much smaller than the disc radius, and times shorter than the free-fall time, quasi-steady inflow is a better representation of the infall than a monolithic collapse. Local, or quasi-local sources of ‘viscosity’, such as those due to magnetic fields, turbulence or radiation drag, are not required to transport the angular momentum that inhibits black hole formation. In metal-free haloes with little molecular hydrogen, this behaviour is possible once the virial temperature exceeds ∼10 4 -K ( Oh & Haiman 2002). Under these conditions, gravitational instabilities can transport angular momentum effectively from scales of several kpc down to scales initially as small as ∼1-au, at a fraction of a solar mass per year (for a characteristic infalling speed v0∼ 10-km-s −1 ). We suggest that inflow is most efficient in haloes where Tvir does not exceed a few times 10 4 -K, since fragmentation of the infalling gas is unlikely to be efficient in this case ( Bromm & Loeb 2003). As the mass in the centre builds up, global instabilities may be quenched in the inner regions, but local gravitational instabilities could continue to drive a substantial inflow, even if a certain amount of star formation occurs.

Instability occurs only where the halo spin parameter, λspin, falls below a threshold value that depends on fd, the fraction of gas that forms the disc. Per fd≳ 0.5 the threshold is comparable to the mean spin parameter predicted by simulations, and >20 per cent of all Tvir∼ 10 4 -K haloes should exhibit instability. Even a value of fd as small as 0.1 leads to instability in ≳1 per cent of haloes and a significant seed population of black holes.

In haloes with the low angular momentum required to trigger black hole formation, the rapid infall of gas leads to a mass accumulation much larger than that expected in a mini-halo with an average spin parameter. The formation of a ‘standard’ Pop III star ( Bromm et al. 1999 Abel et al. 2000 Bromm et al. 2002) is therefore suppressed in favour of a massive ‘quasi-star’ ( Section 4). We suggest that the much smaller mini-haloes (with virial temperature well below 10 4 -K) that form the first stars are distinct from the haloes that form the seeds of SMBHs, although the former may be precursors of the latter. Photodissociation of molecular hydrogen, possibly by a small population of Pop III stars, would suppress fragmentation of the infalling gas. It is therefore possible that the formation of seed black holes follows an earlier epoch of star formation, as the ‘quasi-star’ itself is not a significant source of photodissociating photons for long. The epoch of black hole formation must happen early enough, however, that the Universe is not highly metal enriched – later episodes of star formation would enrich the environments of seed black holes.

The most important conclusion of our model is that the ‘quasi-star’ formed by the accumulating gas has a low-entropy, gas pressure-dominated core surrounded by a radiation pressure-dominated envelope. As matter piles on to the quasi-star, the core is squeezed until its temperature approaches 10 9 -K (typically when the envelope mass reaches a few thousand M). Cooling by thermal neutrinos then leads to core collapse and the formation of a seed back hole of ∼10–20-M. This is a novel application of neutrino cooling, which has been invoked previously in connection with hyperaccretion on to neutron stars in supernovae ( Colgate 1971 Chevalier 1989 Houck & Chevalier 1991) and common envelope binaries ( Chevalier 1993 Brown, Lee & Bethe 2000), and on to black holes in gamma-ray bursts ( Narayan, Paczyński & Piran 1992 Woosley 1993 Popham, Woosley & Fryer 1999 Narayan, Piran & Kumar 2001). It is difficult to set up the necessary conditions for efficient neutrino cooling, since radiation pressure generally prevents the accretion rate from reaching the required level from below, unless the viscosity parameter α is extremely small ( Chevalier 1996). Previous models have circumvented this problem by invoking strong radiation trapping in a steady-state (or slowly varying) accretion flow. In our case the inflow sets up favourable conditions in a time-dependent fashion by establishing a steep positive entropy gradient in the quasi-star, with only mild radiation trapping.

The subsequent evolution of the black hole can be very fast, with growth to more than a million solar masses possible in less than a Salpeter time-scale. Even taking account of strong energy feedback driven by angular momentum transport, we conclude that black holes can accrete at the Eddington rate for the quasi-star mass, which exceeds the Eddington rate for the black hole by a factor of M*/MBH. For steady infall on to the quasi-star, this corresponds to a black hole mass increasing with time as MBHt 2 .

If black hole growth ( equation 13) proceeded undisturbed in all haloes satisfying the instability criterion with Tvir > 10 4 -K, then the total mass density in SMBHs would become comparable to the local one already at high redshift. However, a number of effects can limit this initial phase of rapid growth. Limitations intrinsic to the halo include the overall mass supply that participates in the infall, as well as removal of matter from the inflow by star formation. Moreover, the haloes and their embedded black holes do not grow in isolation. Haloes susceptible to the ‘bars within bars’ instability represent high peaks in the field of density fluctuations ( Tegmark et al. 1997 Madau et al. 2004). Therefore, they should experience an enhanced number of major mergers with respect to ‘average’ haloes at the same redshift. Halo major mergers can modify our basic results in two ways. First, cosmological simulations show that the spin parameter of a halo typically increases after a major merger ( Vitvitska et al. 2002). On the other hand, the spin parameter decreases after a long series of minor mergers. Major mergers, therefore, should delay the triggering of instabilities, at least until a sufficient number of minor mergers has lowered the spin parameter again. Secondly, a major merger could destroy the coherence of the ‘bars within bars’ process. By interfering with the infall of matter on to the quasi-star, a violent encounter could hasten the depletion of the mass supply well before the upper limits discussed above are reached. Such a disturbance is unlikely to modify the interior structure of the existing quasi-star or suddenly stop the growth of the black hole, however, since these involve only the very core of the system.

Seeding of larger haloes by black hole mergers could also be limited by the ‘gravitational rocket’ effect, the recoil due to the net linear momentum carried away by gravitational waves in the coalescence of two black holes ( Haiman 2004 Madau et al. 2004 Yoo & Miralda-Escudé 2004). The recoil velocity still has large uncertainties, but can easily exceed ∼100-km-s −1 , comparable to the escape velocity from shallow halo potentials. Volonteri & Rees (2006) estimate that up to 50 per cent of black holes merging in high-redshift haloes can be ejected due to the gravitational rocket effect.

Despite these potential sources of inefficiency, the mechanism we have outlined could be the principal route leading to SMBH formation in galactic nuclei. The main elements of the model – particularly the cascading infall via ‘bars within bars’ instability, and the formation and evolution of the quasi-star with runaway neutrino cooling – should be testable via numerical simulations. We hope that such simulations can be undertaken shortly.

This work was supported in part by NASA Beyond Einstein Foundation Science grant NNG05G192G, NSF grant AST-0307502, and the University of Colorado Council on Research and Creative Work. MCB thanks the Institute of Astronomy and the Master and Fellows of Trinity College, Cambridge, for their hospitality.


Guarda il video: 20210521-Buchineri vs Galassie (Gennaio 2022).